Измерения тензорной анализирующей способности Т20 в реакции фрагментации дейтронов в пионы под нулевым углом и разработка программного обеспечения для систем сбора данных установок на поляризованных пучках тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.16, кандидат физико-математических наук Исупов, Александр Юрьевич

• Исупов, Александр Юрьевич
• кандидат физико-математических наук
• 2005

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Исупов, Александр Юрьевич

ВВЕДЕНИЕ

В.1 Введение.

В.2 Кумулятивные частицы.

В.З Описание поляризованных состояний частиц со спином 1 5 В.4 Краткий обзор данных по реакции фрагментации дейтронов в кумулятивные протоны.

В.5 Цель и структура диссертационной работы.

I ПОСТАНОВКА ЭКСПЕРИМЕНТА

1.1 Мотивация.

1.2 Экспериментальная установка.

1.3 Методические измерения и моделирование

1.4 Организация и принцип работы триггера.

II ПРОГРАММНОЕ ОБЕСПЕЧЕНИЕ

II. 1 Вводные замечания

11.2 Система сбора и обработки данных qdpb

11.3 Конфигурируемые представления данных и аппаратуры

11.4 Сеансозависимые средства представления данных

11.5 Система DAQ СФЕРА.

II. 6 Системы сбора данных поляриметров.

Ш ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

III. 1 Анализ источников систематических ошибок.

111.2 Экспериментальные данные.

111.3 Обсуждение экспериментальных данных.

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Измерения тензорной анализирующей способности Т20 в реакции фрагментации дейтронов в пионы под нулевым углом и разработка программного обеспечения для систем сбора данных установок на поляризованных пучках»

В.1 Введение

В диссертационной работе представлены экспериментальные результаты измерений тензорной анализирующей способности Т20 в реакции фрагментации тензорно поляризованных дейтронов в кумулятивные (под-пороговые) пионы. Измерения проводились коллаборацией СФЕРА на пучке тензорно поляризованных дейтронов ускорительного комплекса Лаборатории высоких энергий Объединенного Института Ядерных Исследований (ЛВЭ ОИЯИ, Дубна, Россия). Изучение поляризационных наблюдаемых дает более детальную, по сравнению с реакциями с неполя-ризованными частицами, информацию о гамильтониане взаимодействия, механизмах реакции и структуре частиц, участвующих в реакции. К настоящему времени вопрос о свойствах ядер на расстояниях, меньших или сравнимых с размерами нуклона, изучен недостаточно как с экспериментальной, так и с теоретической точек зрения. Дейтрон из всех ядер представляет особый интерес: во-первых, это наиболее изученное ядро как с экспериментальной, так и с теоретической точек зрения. Во-вторых, для дейтрона, как для простейшего ядра, легче разобраться с механизмами реакции. В-третьих, дейтрон имеет нетривиальную спиновую структуру (спин, равный 1, и ненулевой квадрупольный момент), предоставляющую широкие экспериментальные возможности для изучения спиновых наблюдаемых. Программа измерений, в рамках которой получены представленные в диссертационной работе экспериментальные данные, является естественным продолжением исследований структуры атомных ядер в реакциях с рождением кумулятивных частиц при столкновении неполяризованных ядер, а также поляризационных наблюдаемых в реакции развала дейтрона. Экспериментальные данные, представленные в диссертационной работе, позволяют продвинуться в понимании спиновой структуры дейтрона на малых межнуклонных расстояниях и дополняют информацию о структуре дейтрона, полученную в экспериментах с лептонным пробником и при изучении реакции развала тензорно поляризованных дейтронов, а потому представляются актуальными. На сегодняшний день данные, представленные в диссертационной работе, являются единственными, поскольку для проведения подобного рода исследований необходимы пучки поляризованных дейтронов с энергией в несколько ГэВ, которые в настоящее время и в ближайшие несколько лет будут доступны только на ускорительном комплексе ЛВЭ ОИЯИ, где естественно продолжать исследования в указанном направлении. Упомянутые данные получены в составе международной коллаборации, докладывались на ряде международных конференций, а также опубликованы в реферируемых журналах.

Далее в данной главе приведем необходимые для дальнейшего изложения сведения о кумулятивных частицах, определения, используемые при описании поляризационных наблюдаемых, а также дадим краткий обзор известных в литературе результатов по реакции развала дейтронов.

В.2 Кумулятивные частицы

Исследования закономерностей рождения кумулятивных частиц ведутся с начала семидесятых годов XX века [1], [2], [3], [4], [5], [6], [7], [8], [9], [10], [11], [12], [13]. Изучение реакций с рождением кумулятивных частиц интересно тем, что дает информацию о поведении высокоимпульсной (> 0,2 ГэВ/с) компоненты во фрагментирующих ядрах. Указанные большие внутренние импульсы соответствуют малым (< 1 ферми) межнуклонным расстояниям. На таких (меньших размера нуклона) расстояниях использование нуклонов как квазичастиц для описания свойств ядерной материи представляется необоснованным, и могут проявляться эффекты ненуклонных степеней свободы в ядрах [14], [4], [15], [16]. В глубоконеупругом рассеянии лептонов упомянутый диапазон внутренних импульсов соответствует значениям переменной Бьоркена хъ > 1, где сечения становятся очень малыми [17].

Прежде всего определим, что будет в дальнейшем пониматься под термином "кумулятивная частица" (см., например, [18] и ссылки в ней). Частица с, рожденная в реакции:

Аг + Ац.^с + Х , (1) называется "кумулятивной", если выполнены следующие два условия:

1. частица с рождена в кинематической области, недоступной при столкновении свободных нуклонов, имеющих тот же импульс на нуклон, что и ядра Ai и Ац в реакции (1);

2. частица с принадлежит области фрагментации одной из сталкивающихся частиц, т.е. должно быть выполнено либо

Ул, - Yc\ < \YAii - Ус| , (2) либо

YA„-Ye\<z\YAl-Yc\ , (3) где Yi - быстрота соответствующей частицы г. Из первого условия следует, что, как минимум, одна из сталкивающихся частиц должна быть ядром. Из второго условия видно, что сталкивающиеся частицы входят в это определение несимметрично. При этом частицу, которая лежит по быстроте ближе к кумулятивной, будем называть фрагментирующей, а другую из сталкивающихся частиц - частицей, на которой происходит фрагментация. Обычно эксперименты с рождением кумулятивных частиц ставятся так, что регистрируемая частица лежит вне быстротнош интервала [Ул77, YAi]. Кумулятивная частица детектируется либо в задней (фрагментирует мишень), либо в передней (фрагментирует пучок) полусфере с достаточно большим импульсом. В таком случае второе условие сводится к требованию достаточно большой энергии столкновения:

YA„ - Yc\ « - Ye\ = - Ye\ + \YAii - YAi\ . (4)

Из экспериментальных данных следует (см., например, [1], [2], [3], [4], [19], [5], [6], [20]), что для экспериментов на фиксированной мишени форма спектра кумулятивных частиц слабо зависит от энергии столкновения, начиная с энергий падающих частиц Ть > 3-И- ГэВ. Это утверждение иллюстрируется Рис. 1, воспроизведенным из работы [19], на котором показаны зависимости от энергии падающего протона: (Ь) отношения выходов пионов разных знаков 7г~/7г+ и (а) параметра обратного наклона спектра То для аппроксимации Eda/dp — С ехр(—Тж/То) сечения рождения кумулятивных пионов, измеренных под углом 180°. Это означает, что независимость формы спектров от первичной энергии начинается с разности быстрот сталкивающихся частиц \YAii — YAi\> 2.

Еще одной установленной закономерностью является независимость спектров кумулятивных частиц от вида частицы, на которой происходит фрагментация (см. Рис. 2).

Поскольку в диссертационной работе рассматриваются экспериментальные данные по фрагментации поляризованных дейтронов в кумулятивные пионы, то более подробно закономерности, установленные в реакциях с рождением кумулятивных частиц (зависимость от атомной массы фрагментирующего ядра, зависимость от сорта регистрируемой частицы и т.п.) обсуждаться не будут. При необходимости их можно найти в обзорах: [1], [2], [3], [4].

60

50 40 £

30 20 Ю

0 1.0

0.6

Д 0.6 N

0.4

0.2 0

Рис. 1: Зависимость от энергии падающего протона (Тр) (а) обратного параметра наклона То и (Ь) отношения выходов тт~/тт+, проинтегрированных начиная с энергии пионов 100 МэВ. Рисунок и данные, помеченные кружками, взяты из работы [19]. Данные, помеченные треугольниками, процитированы в [19] из работы [21].

В.З Описание поляризованных состояний частиц со спином 1

Для удобства дальнейшего изложения приведем краткий обзор понятий [23], [24], которые используются при описании реакций частиц со спином 1.

В обычных экспериментальных условиях ансамбль частиц со спином (пучок или мишень) описывается матрицей плотности р, основные свойства которой следующие:

1. Нормировка Sp(/5) = 1.

2. Эрмитовость р = р+.

Present experiment г Reference 6

Ч-1-1-1-1-Ь Ы f • Present experiment

Т ▼ Reference 6

JL

Tp(GeV) к

L> tr

L> U

10-5

Л-С О - Си - РЪ ф д ш

10-6

0.5

1.0

1.5

2.0

Кумулятивная масштабная переменная хс

Рис. 2: Зависимость сечения рождения кумулятивных частиц от кумулятивной масштабной переменной хс (57) (см. параграф III.2) для фрагментации пучка дейтронов на различных мишенях в пионы под нулевым углом. Рисунок взят из работы [22].

А А Л ^

3. Среднее от оператора О вычисляется как (О) = Sp(Op).

Поляризация ансамбля (для определенности - пучка) частиц со спином 1/2 характеризуется направлением и средней величиной спина. Что касается частиц со спином 1, следует различать векторную и тензорную поляризации. Термин "тензорная поляризация" означает, что описание частиц со спином 1 использует тензор второго ранга. Вообще, частицы со спином I описываются тензором ранга 21, так что для I > 1 следует различать параметры поляризации 2-го, 3-го рангов и т.д.

В 1970 году на 3-м Международном симпозиуме по поляризационным явлениям была принята так называемая Мэдисоновская конвенция [25], которая, в частности, регламентирует обозначения и терминологию для поляризационных экспериментов. При записи ядерной реакции А(а, Ь)В над частицами, которые вступают в реакцию в поляризованном состоянии или поляризационное состояние которых наблюдается, ставятся стрелки. Например, запись 3Н(с?,п)4Не означает, что неполяризованная мишень 3Н бомбардируется поляризованными дейтронами d и что наблюдается поляризация получающихся нейтронов.

Когда говорится об измерении поляризации частицы b в ядерной реакции, имеется в виду процесс А(а,Ь)В, т.е. при этом пучок и мишень не поляризованы. Параметры, описывающие изменения сечения реакции, когда либо пучок либо мишень (но не оба) поляризованы, называются анализирующими способностями реакции вида А(а, Ь)В. Таким образом, кроме специальных случаев, поляризации и анализирующие способности должны четко различаться, так как характеризуют различные реакции.

Реакции типа A (a, b)B, А(а,Ь)В и т.д. называются реакциями передачи поляризации. Параметры, связывающие спиновые моменты частицы b и частицы о, называются коэффициентами передачи поляризации.

Термин "спиновые корреляции" применяется к экспериментам по изучению реакций вида А (а, Ъ)В и А(а,Ь)В, причем в последнем случае поляризация обеих результирующих частиц должна измеряться в одном и том же событии.

В экспериментах с пучком поляризованных частиц (измерения анализирующих способностей) в соответствии с Мэдисоновской конвенцией ось z направляют по импульсу пучковой частицы kjn, ось у - по к{п х kout (т.е. перпендикулярно плоскости реакции), а ось х должна быть направлена так, чтобы полученная система координат была правовинтовой.

Поляризационное состояние системы частиц со спином / может быть полностью описано (21+1)2 — 1 параметрами. Таким образом, для частиц со спином 1/2 три параметра pi образуют вектор р, называемый вектором поляризации. Выражение в терминах оператора спина 1/2, обозначаемого сг, следующее:

Pi = fa) , i = x,y,z , (5) где угловые скобки означают усреднение по всем частицам ансамбля (в нашем случае - пучка). Абсолютная величина р ограничена < 1. Если мы некогерентно смешаем п+ частиц в чистом спиновом состоянии, т.е. полностью поляризованных в некотором данном направлении, и частиц, полностью поляризованных в противоположном направлении, поляризация составит р — , или p = N+-N- , (6) если под iV+ = и AL = п™+п понимать долю частиц в каждом из двух состояний.

Поскольку поляризация частиц со спином 1 описывается тензором, представление ее усложняется и становится менее наглядным. Поляризационные параметры являются некоторыми наблюдаемыми величинами оператора спина 1, S. Используются два различных набора определений для соответствующих поляризационных параметров - декартовы тензорные моменты Pi, pij [26] и спиновые тензоры tkq [27]. В декартовых координатах, согласно Мэдисоновской конвенции, параметры поляризации определяются как

Pi — (Si) (векторная поляризация), (7) 3 щ — -{SiSj + SjSi) — 25ij (тензорная поляризация), (8) где S - оператор спина 1, г, j — х, у, г. Поскольку = 5(5 + 1) =2 , (9) г имеем связь

Pxx+Pyy+Pzz = 0 . (10)

Таким образом, тензорная поляризация описывается пятью независимыми величинами (рхх, руу, рху, pxz, pyz), что вместе с тремя компонентами вектора поляризации дает восемь параметров для описания поляризованного состояния частицы со спином 1. Соответствующая матрица плотности может быть записана [24] в виде:

Р = \{ 1 + + SjSi)} . (11)

Описание поляризационного состояния в рамках спиновых тензоров удобно, поскольку они проще, чем декартовы, преобразуются при вращениях системы координат. Спиновые тензоры связаны между собой следующим соотношением (см. [28]): tkq - N Y,{kiqik2q2\kq)ikiqiik2qz > (12)

9192 где q\k2q2\kq) - коэффициенты Клебша-Гордана, а N - нормировочный коэффициент, выбираемый так, чтобы выполнялось условие

Sp(MU) = (2S + l)6kkl6qqi . (13)

Низшие спиновые моменты равны:

Ю = 1 5 h о — Sz , h -1 = ^(Sx — iSy) .

Для спина I индекс к пробегает значения от 0 до 21, а |д| < к. Отрицательные значения q могут быть отброшены, поскольку имеется связь tk q = (—1 )Ч*к + . Для спина 1 сферические тензорные моменты определяются как

Таким образом, векторная поляризация описывается тремя параметрами: действительный tw и комплексный £ц, а тензорная поляризация - пятью: действительный £20 и комплексные ^ь hi

Далее рассмотрим ситуацию, когда спиновая система имеет осевую симметрию относительно оси ( (обозначение л оставим для системы координат, связанной с рассматриваемой реакцией, как описано выше). Такой частный случай интересен тем, что пучки от источников поляризованных ионов обычно обладают осевой симметрией. Представим такое состояние как некогерентную смесь, содержащую долю N+ частиц со спинами вдоль С, долю AL частиц со спинами вдоль и долю No частиц со спинами, равномерно распределенными по направлениям в плоскости, перпендикулярной к В этом случае только два поляризационных момента пучка отличны от нуля, t\o (или р^) и t2о (или р^). Направим ось квантования вдоль оси симметрии £ и заменим в обозначениях t на г и z на (. При этом очевидно, что (5^) просто равна N+ — N-, и в соответствии с (15) и (7):

15) векторная поляризация), t2i = -^((Sx.+ iSy)Sg.+ Sg(Sx+iSy)) , t22 = f((Sx + iSy)2) тензорная поляризация).

16)

17) (N+ — N-) (векторная поляризация).

Из (16) и (8) следует, что

Т20 = ^=(1 - 3Nq) или РСС = (1-ЗАЬ) где использовано, что (N+ + N-) = (1 — No).

Если все моменты 2-го ранга отсутствуют (N0 = 1/3), говорят о чисто векторной поляризации пучка. Максимально возможные значения поляризации такого пучка тГ0акс- - у2/3 или (19) рмакс. 2/з (чисто векторная поляризация).

Для случая чисто тензорной поляризации (тю = 0) из уравнений (17) и (18) получаем

-\/5<Т2О<-7= ИЛИ (20) л/2

-2 < рсс < +1 .

Нижняя граница соответствует No — 1, верхняя - АГ+ = AL = 1/2.

В общем случае ось симметрии £ поляризованного пучка от источника может быть ориентирована произвольным образом по отношению к системе координат xyz, связанной с рассматриваемой реакцией. Выразим спиновые моменты в этой системе. Если ориентация оси ( задается углами /3 (между осями z и С) и ф (вращение на —ф вокруг оси z приводит ось С в плоскость yz), как это показано на Рис, 3, и в системе С поляризации пучка равны тю, Т20, то тензорные моменты в системе xyz равны:

Векторные моменты : Тензорные моменты :

10 = r10COS/3 , t20 = -7p(3cOS2/? — 1) , (21) itn = ^Lsin/fe4*-. t2l = sinPcosРе{ф , л/2 л/2

В общем случае инвариантное сечение a = Eda/dp реакции A(a, b)B записывается [24] в виде: ст = ao(Etkqnq) . (22) k,q

Величины Tkq называются анализирующими способностями реакции. Мэдисоновская конвенция рекомендует обозначать тензорные анализирующие способности как Tkq (сферические) и A;, Лу (декартовы). Четыре анализирующих способности - векторная гТц и тензорные Тю, Т2\ и Т22

Рис. 3: Ориентация оси симметрии £ поляризованного пучка относительно системы координат xyz, связанной с реакцией, xz - плоскость реакции, (3 - угол между осями z (направление падающего пучка) и вращение на—ф вокруг оси z приводит ось £ в плоскость yz.

- являются действительными вследствие сохранения четности, а Тю = 0. С учетом этих ограничений уравнение (22) принимает вид: сг = <70[1-+ 2zTuRe(ztn) + T20t2o+ (23)

2r2iRefei)+2T22Refe)]-.

В декартовых координатах это же сечение записывается в виде:

3 1 2 1 а — сто [1 + -руАу + -pzzAzz + -pxzAxz + - {рхх ~ руу) {Ахх - Ауу)\ . (24)

Анализирующие способности Tkq извлекаются из измерений сечений при налетающем пучке с различными моментами поляризации.

Анализирующая способность Tkq в реакции А(а,Ь)В тесно связана с поляризацией tkq обратной реакции B(b, а)А [29], [30]. Вследствие инвариантности относительно обращения времени

Tkq = (-l){k+q]tkq , (25) т.е. векторная анализирующая способность равна векторной поляризации в обратной реакции: гТи = г^рреакц- или Ау = , (26) но для тензорного момента Тц имеет место смена знака:

T2l = -^р.реакц. ^ (2?)

Для упругого рассеяния, когда реакция идентична своей обратной, векторная поляризация равна векторной анализирующей способности. Поэтому в некоторых работах по изучению рассеяния поляризованных частиц говорится об измерениях поляризации, когда, строго говоря, измерялась анализирующая способность. Тем не менее, для упругого рассеяния дейтронов необходимо различать анализирующую способность и поляризацию £21 из-за различия в знаке.

В.4 Краткий обзор данных по реакции фрагментации дейтронов в кумулятивные протоны

Кратко суммируем известные на настоящий момент результаты изучения реакции фрагментации дейтронов в протоны d(pd > 1 ГэВ/с) + А р{® = 0°) + X , (28) поскольку они потребуются при мотивации рассматриваемых в диссертационной работе измерений и обсуждении полученных результатов.

За двадцать лет исследований реакции (28) с поляризованными и неполяризованными дейтронами накоплен большой объем экспериментальных данных, которые инициировали появление целого ряда теоретических моделей, направленных на описание структуры дейтрона и механизма реакции. Данная реакция имеет самое большое, по сравнению с фрагментацией в другие адроны, сечение, и наглядную интерпретацию в рамках импульсного приближения. При этом основной вклад в сечение дает спектаторный механизм, который изображается диаграммой, приведенной на Рис. 4.

Рис. 4: Спектаторная диаграмма для фрагментации дейтрона в протон.

Для двухкомпонентной (S- и D-волны) волновой функции дейтрона (далее - "ВФД") дифференциальное сечение (Eda/dp ) и тензорная анализирующая способность Т20 записываются следующим образом:

E~{p)^(u2(k)+w2(k)) , . , 2u(k)w(k) -w2(k)/V2 da u2(k) + w2(k)

30)

Здесь p - импульс детектируемого протона, и и w - радиальные компоненты ВФД для S- и D-волны, соответственно. Из-за существенной роли релятивистских эффектов связь переменной к, играющей роль внутреннего импульса нуклона в дейтроне, с импульсом регистрируемого протона зависит от способа описания дейтрона. Это связано с принципиальной невозможностью разделить [31], [32] движение центра масс и относительное движение в системе частиц, движущихся с релятивистскими скоростями. Вообще говоря, способ релятивизации ВФД, т.е. способ учета в ней релятивистских эффектов, является одним из основных отличий между теоретическими моделями, применяющимися для описания реакции (28). Поэтому при сравнении экспериментальных данных с теоретическими моделями конкретный способ релятивизации ВФД будет специально оговариваться, здесь же будем опираться на так называемую схему минимальной релятивизации. Схемой минимальной релятивизации называют рассмотрение ВФД в динамике на световом фронте с фиксированным выбором направления светового фронта (z + t = 0). Указанный подход, по-видимому, впервые был предложен в [33] и широко использовался при описании составных релятивистских систем (см., например, [34], [35], [36], [37]). В таком подходе импульс р детектируемого протона и внутренний импульс к нуклона в дейтроне связаны соотношением: т, М - массы протона и дейтрона, р, d - их трехмерные импульсы. В качестве волновой функции используются нерелятивистские функции, зависящие от А; и умноженные на нормировочный коэффициент 1/(1 — а).

Сечение фрагментации неполяризованных дейтронов в протоны под нулевым углом исследовано в интервале от 2,5 до 17,8 ГэВ/с импульса первичных дейтронов в работах [38], [39], [40], [11], [41], [42], [43]. В целом полученные экспериментальные спектры неплохо описываются спек

31) где

32) таторным механизмом с использованием общепринятых ВФД, например ВФД Рейда [44] или Парижской [45].

Ю" о . >

О) О w 10 *

10 -1 ю

0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 k. GeV/c

Рис. 5: Распределение нуклонов по относительным импульсам в дейтроне, извлеченное из экспериментальных данных для различных реакций с участием дейтрона. Рисунок взят из работы [46].

Так, из Рис. 5 видно, что находятся в хорошем согласии импульсные распределения нуклонов в дейтроне, извлеченные из данных для реакций: неупругого рассеяния электронов на дейтроне d(e,e')X [47], упругого протон-дейтронного рассеяния назад p{d,p)d [48], и развала дейтрона. За исключением интервала внутренних импульсов к от 300 до 500 МэВ/с данные описываются спектаторным механизмом с использованием Парижской ВФД [45]. Для объяснения расхождения в указанной области привлекались дополнительные механизмы. В частности, учет вклада от перерассеяния пиона в промежуточном состоянии [49], [50], [51] позволяет удовлетворительно описать данные. Однако неопределенность в расчетах составляет порядка 50 % из-за неопределенности в знании вершинной функции irN, которая, кроме того, при таких расчетах должна быть известна вне массовой поверхности. В работе [52] для объяснения экспериментальных спектров учитывалось то обстоятельство, что для больших внутренних импульсов (т.е. малых межнуклонных рассто

0.4 1.2 2.0 2.В яний Inn — 0,2/к) могут проявиться ненуклонные степени свободы. В частности, в указанной работе вводилась примесь шестикварковой компоненты \6q), вероятность которой составляла ~ 4 %.

Таким образом, можно отметить, что в целом спектры протонов, полученные при фрагментации дейтронов в протоны под нулевым углом, удается описать вплоть до внутренних импульсов ~ 900 МэВ/с. При этом необходимо либо учитывать следующие после импульсного приближения диаграммы, либо модифицировать ВФД с учетом возможного проявления ненуклонных степеней свободы.

Поляризационные наблюдаемые для реакции развала дейтрона чувствительны к относительному вкладу компонент ВФД, соответствующих различным угловым моментам, поэтому эксперименты с поляризованными дейтронами дают дополнительную информацию о структуре дейтрона и механизмах реакции. В настоящее время имеются обширные экспериментальные данные по тензорной анализирующей способности Т20 для реакции развала тензорно поляризованных дейтронов. Соответствующее выражение в спектаторном механизме приведено выше, см. (30). Экспериментальные данные для Тад, полученные в работах [53], [54], [55], [56], [57], [58], [59], [60], [61], показаны на Рис. 6, откуда видно, что уже начиная с внутренних импульсов порядка 0,2 -f- 0,25 ГэВ/с данные не описываются общепринятыми двухкомпонентными ВФД.

Учет взаимодействия в конечном состоянии [37] улучшает согласие с экспериментальными данными до импульсов порядка 0,3 ГэВ/с. Учет вклада шестикварковой компоненты в дейтроне [62], [63] позволяет описать данные вплоть до внутренних импульсов порядка 0,7 ГэВ/с. Поведение Т20 для импульсов порядка 0,9 -f-1 ГэВ/с лучше всего согласуется с расчетами в рамках КХД по методу приведенных ядерных амплитуд [64], [65], учитывающем антисимметризацию кварков из различных нуклонов. Таким образом, суммируя вышеизложенное:

1. Экспериментальные данные для сечения фрагментации неполяризо-ванных дейтронов в протоны под нулевым углом удается описать в рамках нуклонной модели.

2. Данные для Т20 до настоящего времени описываются только с привлечением ненуклонных степеней свободы.

В.5 Цель и структура диссертационной работы

Целью данной диссертационной работы было получение экспериментальных данных о тензорной анализирующей способности Т20 реакции

Та, for df *12C—> p(O') + X

0 200 400 600 800 1000 к (MeV/c)

Рис. 6: Тензорная анализирующая способность Т2о реакции развала дейтрона. Рисунок взят из работы [59].

60) фрагментации тензорно поляризованных дейтронов в кумулятивные (подпороговые) пионы под нулевым углом на различных мишенях, а также создание программного обеспечения для систем сбора данных экспериментальных установок, проводящих поляризационные измерения на ускорительном комплексе ЛВЭ.

Структурно диссертационная работа состоит из введения, трех глав и заключения.

Заключение диссертации по теме «Физика атомного ядра и элементарных частиц», Исупов, Александр Юрьевич

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Сформулируем основные результаты и выводы диссертационной работы:

1. Впервые измерена величина тензорной анализирующей способности Т2о в реакции d + А —7Г±(@ = 0°) + X фрагментации тензорно поляризованных дейтронов в кумулятивные пионы под нулевым углом в двух постановках:

- при фиксированном импульсе пионов рп = 3,0 ГэВ/с для импульсов дейтронов pd в интервале от 6,2 до 9,0 ГэВ/с [71];

- при фиксированном импульсе дейтронов ра = 9,0 ГэВ/с для импульсов пионов Ртг в интервале от 3,5 до 5,3 ГэВ/с [72].

2. Измеренная величина тензорной анализирующей способности Т20 не зависит от атомной массы А ядра мишени в интервале А = 1-^-12.

3. Измеренная величина Т2о не зависит от знака регистрируемого пиона.

4. Измеренная величина Т20 даже качественно не описывается известными на данный момент теоретическими расчетами в импульсном приближении в нуклонной модели дейтрона.

5. Создана распределенная система сбора и обработки данных qdpb [73], предоставляющая основу для построения систем сбора данных экспериментальных установок.

6. На основе системы qdpb создана система сбора данных [74], [76] DAQ СФЕРА, использовавшаяся к настоящему моменту в 8 сеансах на выведенном пучке Синхрофазотрона и Нуклотрона ЛВЭ.

7. На основе системы qdpb созданы системы сбора данных [75], [77], [78] поляриметров ЛВЭ: высокоэнергетического на выведенном пучке, а также на внутренней мишени Нуклотрона - векторного поляриметра [67] и впоследствии - векторно-тензорного поляриметра.

В заключение я хотел бы поблагодарить руководство Лаборатории высоких энергий и лично А.И.Малахова, а также персонал ускорительного комплекса и источника ПОЛЯРИС, многие годы обеспечивавших возможность проведения экспериментальных работ, результаты которых составили основу представленной диссертационной работы.

Приношу глубокую благодарность моим научным руководителям - А.ГЛитвиненко, без помощи которого в работе и поддержки в жизни данная диссертационная работа не была бы выполнена, и Л.С.Золину, инициировавшему как постановку описанных экспериментов, так и многие технические разработки, вошедшие в данную работу.

Считаю приятной необходимостью выразить искреннюю благодарность И.И.Мигулиной за моральную поддержку, которую невозможно переоценить, а также за многолетний труд в составе коллаборации СФЕРА, результаты которого существенно облегчили оформление диссертационной работы.

Считаю своим долгом поблагодарить моих коллег К.И.Грицая, С.Г.Резникова, В.Г.Ольшевского, С.В.Афанасьева, А.Ю.Семенова за многочисленные обсуждения и разнообразную помощь в различных аспектах данной работы и за многолетнее общение на профессиональные (и не только) темы, а также всех участников коллаборации СФЕРА в течение последнего десятилетия, ибо без них абсолютно невозможно было бы получение результатов, представленных в данной работе.

Отдельная благодарность автора - сотрудникам высокоэнергетического поляриметра ЛВЭ Л.С.Ажгирею и В.Н.Жмырову, а также ныне покойному Г.Д.Столетову за плодотворное сотрудничество, приведшее к созданию современного поляриметрического ПО.

Я благодарен Ю.К.Пилипенко, Н.М.Пискунову и В.П.Ладыгину, выступившим в разное время инициаторами части разработок, вошедших в диссертационную работу.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Исупов, Александр Юрьевич, 2005 год

1. А.М.Балдин. Физика элементарных частиц и атомного ядра, 8(3), 429, (1977).

2. А.В.Ефремов. Физика элементарных частиц и атомного ядра, 13(3), 613, (1982).

3. В.С.Ставинский. Физика элементарных частиц и атомного ядра, 10(5), 949, (1979).

4. В.К.Лукьянов и А.И.Титов. Физика элементарных частиц и атомного ядра, 10(4), 815, (1979).

5. O.P.Gavrishchuk et al. Nuclear Physics A, A(523), 589, (1991).

6. И.М.Беляев, О.П.Гаврищук, Л.С.Золин и В.Ф.Переседов. Ядерная Физика, 56(10), 135, (1993).

7. N.A.Nikiforov et al. Phys.Rev.C, C(2), 700, (1980).

8. С.В.Бояринов и др. Ядерная Физика, 50(6), 1605, (1989).

9. С.В.Бояринов и др. Ядерная Физика, 54(1), 119, (1991).

10. К.В.Аланакян и др. Ядерная Физика, 25, 545, (1977).

11. L.Anderson et al. Phys.Rev.C, C28(3), 1224, (1983).

12. E.Moeller et al. Phys.Rev.C, C28(3), 1246, (1983).

13. A.M.Baldin. Nuclear Physics A, A(434), 695, (1985).

14. В.В.Буров, В.КЛукьянов и А.И.Титов. Сообщения ОИЯИ, Р2-10244, (1976).

15. A.M.Baldin. JINR Communications, Е2-83-415, (1983).

16. A.V.Efremov et al. In Proceedings of the Xlth International Seminar on High Energy Physics Problems, ISHEPP'92, page 309, Dubna, Russia, (1992). JINR, Dubna, 1994.

17. BCDMS Collaboration. JINR Communications, El-93-133, (1993).

18. A.G.Litvinenko, A.I.Malakhov, and P.I.Zarubin. Scale Variable for Description of Cumulative Particle Production in Nucleus-Nucleus Collisions. JINR Rapid Communications, l58]-93, 27-34, (1993).

19. L.S.Schreder. Phys.Rev.Lett., 43(24), 1787, (1979).

20. И.М.Беляев и др. Препринт ОИЯИ, Р1-89-463, (1989).

21. А.М.Балдин и др. Ядерная Физика, 20, 1201, (1979).

22. Ю.С.Анисимов, ., А.Ю.Исупов и др. Изучение зависимости сечений фрагментации релятивистских дейтронов в кумулятивные 7г~-мезоны от атомного веса ядра мишени. Ядерная Физика, 60(6), 1070-1077, (1997).

23. W.Haeberli. Ann. Rev. Nucl. Sci., 17, 373, (1967).

24. Л.ИЛапидус. Физика элементарных частиц и атомного ядра, 15(3), 493, (1984).

25. H.H.Barshall and W.Haeberli. In Proc. 3rd Int. Symp. Polarization Phenomena Nucl. Reactions, page XXV, Madison, USA, (1970). Univ. of Wisconsin Press, Madison, 1971.

26. LJ.B.Goldfarb. Nucl.Phys., 7, 622, (1958).

27. W.Lakin. Phys.Rev., 98, 139, (1955).

28. D.M.Brink and G.R.Stachler. Angular Momentum. Oxford Claredon Press, (1968).

29. G.R.Satchler. Nucl.Phys., 8, 65, (1958).

30. L.C.Biedenharn. Nucl.Phys., 10, 620, (1959).

31. Л.ДЛандау и Е.М.Лифшиц. Теория поля. Наука, М., 7-ое изд., (1988).

32. В.А.Карманов. Физика элементарных частиц и атомного ядра, 19(3), 525, (1988).

33. P.A.M.Dirak. Rew.Mod.Phys., 21(3), 392-399, (1949).

34. Л.А.Кондратюк и М.В.Терентьев. Ядерная Физика, 4, 1044, (1980).

35. L.L.Frankfurt and M.I.Strikman. Phys.Rep., 76, 215, (1981).

36. A.P.Kobushkin. J.Phys.G.: Nucl.Part.Phys., 12, 487, (1986).

37. Г.ИЛыкасов. Физика элементарных частиц и атомного ядра, 24(1), 140, (1993).

38. В.Г.Аблеев и др. Письма в ЖЭТФ, 37, 196, (1983).

39. V.G.Ableev et al. Nuclear Physics A, A(393), 491, (1983).

40. V.G.Ableev et al. Nuclear Physics A, A(411), 541e, (1983).

41. А.М.Балдин и др. Препринт ОИЯИ, Р1-11168, (1977).

42. V.G.Ableev et al. JINR Rapid Communications, l52]-92, 10, (1992).

43. V.V.Glagolev et al. Z.Phys.A, A(357), 608, (1997).

44. R.V.Reid. Ann.Phys. (N.Y.), 50, 411, (1968).

45. M.Lancombe et al. Phys.Lett.B, B(101), 139, (1981).

46. A.P.Kobushkin. In Proceedings of the International Symposium DEUTERON'93, DEUTERON'93, Dubna, Russia, (1993). JINR, Dubna, 1994.

47. P.Bosted. Phys.Rev.Lett., 49, 1380, (1982).

48. P.Berset et al. J.Phys.G.: Nucl.Part.Phys., 8, Llll, (1982).

49. М.А.Браун и В.В.Вечернин. Ядерная Физика, 28, 1446, (1978).

50. М.А.Браун и В.В.Вечернин. Ядерная Физика, 46, 1579, (1986).

51. М.А.Игнатенко и Г.ИЛыкасов. Ядерная Физика, 48, 1080, (1987).

52. A.Kobushkin and L.Vizireva. J.Phys.G.: Nucl.Part.Phys., 8, 893, (1982).

53. C.F.Perdrisat. Phys.Rev.Lett., 59, 2840, (1987).

54. V.Punjabi et al. Phys.Rev.C, C39, 608, (1989).

55. В.Г.Аблеев и др. Письма в ЖЭТФ, 47, 558, (1988).

56. V.G.Ableev et al. JINR Rapid Communications, 443]-90, 5, (1990).

57. N.T.Cheung et al. Phys.Lett.B, B(284), 210, (1992).

58. V.Kuehn et al. Phys.Lett.B, B(334), 298, (1994).

59. T.Aono et al. Phys.Rev.Lett., 74, 4997, (1995).

60. L.S.Azhgirey et al. Phys.Lett.B, B(387), 37, (1996).

61. L.S.Azhgirey et al. JINR Rapid Communications, 377]-96, 23, (1996).

62. M.G.Dolidze and G.I.Lykasov. Z.Phys.A, A(335), 95, (1990).

63. M.G.Dolidze and G.I.Lykasov. Z.Phys.A, A(336), 339, (1990).

64. A.P.Kobushkin. J.Phys.G.: Nucl.Part.Phys., 19, (1993).

65. S.J.Brodsky and J.R.Hiller. Phys.Rev.C, C(28), 475, (1983).

66. Л.С.Ажгирей и др. Приборы и техника эксперимента, 1, 51, (1997).

67. Ю.С.Анисимов,., А.Ю.Исупов и др. Поляриметр для внутреннего пучка Нуюготрона. Письма в ЭЧАЯ, 1(1 118]), 68-79, (2004).

68. Ю.С.Анисимов, ., А.Ю.Исупов и др. Измерение тензорной анализирующей способности реакции фрагментации тензорно-поляризованных дейтронов с импульсом от 6,2 до 9,0 ГэВ/с в кумулятивные пионы. Краткие сообщения ОИЯИ, 573]-95, 3M0,1995).

69. S.Afanasiev,., A.Yu.Isupov, T.Iwata, et al. Tensor Analyzing Power T20 for Cumulative Pion Production from Deuterons in the GeV Energy Region. Nuclear Physics A, A(625), 817-831, (1997).

70. S.V.Afanasiev, A.Yu.Isupov, et al. Fragmentation of Tensor Polarized deuterons into cumulative pions. Phys.Lett.B, B(445), 14-19, (1998).

71. K.I.Gritsaj and A.Yu.Isupov. A Trial of Distributed Portable Data Acquisition and Processing System Implementation: the qdpb Data

72. Processing with Branchpoints. JINR Communications, E10-2001-116, 1-19, (2001).

73. A.Yu.Isupov. Data acquisition systems for the high energy and Nuclotron internal target polarimeters with network access to polarization calculation results and raw data. Czech. J. Phys. Suppl., A55, A407-A414, (2005).

74. L.Zolin, A.Litvinenko, and P.Rukoyatkin. The Study of the Tensor Analyzing Power in Cumulative Particle Production on a Polarized Deuteron Beam at the Dubna Synchrophasotron. JINR Rapid Communications, 1 69]-95, 53, (1995).

75. Н.С.Амелин и Г.ИЛыкасов. Ядерная Физика, 33, 100, (1981).

76. S.L.Belostozky et al. Phys.Lett.B, B(124), 469, (1983).

77. СЛ.Белостоцкий и др. Ядерная Физика, 42, 1427, (1985).

78. O.P.Gavrishchuk et al. Phys.Lett.B, B(255), 327, (1991).

79. I.M.Belyaev et al. JINR Rapid Communications, 228]-88, (1988).

80. О.П.Гаврищук, Л.С.Золин и И.Г.Косарев. Сообщения ОИЯИ, Р1-91-528, (1991).

81. L.S.Azhgirey et al. JINR Communications, El-94-155, (1994).

82. A.A.Nomofilov et al. Phys.Lett.B, B(325), 327, (1994).

83. I.M.Sitnik et al. In Proceedings of the Xlth International Seminar on High Energy Physics Problems, ISHEPP'92, page 443, Dubna, Russia, (1992). JINR, Dubna, 1994.

84. L.L.Frankfurt and M.I.Strikman. Nuclear Physics A, A(407), 557, (1983).

85. M.V.Tokarev. In Proceedings of the International Workshop DEUTERON'91, volume E2-92-25 of DEUTERON'91, page 84, Dubna, Russia, (1991). JINR, Dubna, 1992.

86. I.B.Issinsky et al. Acta Phys. Polonica, 25, 673, (1994).

87. A. A.Belushkina et al. In Proc. of the 7-th Int. Symp. on High Energy Spin Physics, volume 2, page 215, Protvino, USSR, (1986). IHEP, Serpukhov, 1987.

88. Л.С.Золин, А.Г.Литвиненко, Ю.К.Пилипенко, С.Г.Резников, П.А.Рукояткин и В.В.Фимушкин. Мониторинг тензорной поляризации дейтронных пучков высокой энергии. Краткие сообщения ОИЯИ, 288]-98, 27-36, (1998).

89. V.G.Ableev et al. Nucl.Instr.and Meth.in Phys.Res., A(306), 73, (1991).

90. Ю.Е.Борзунов и др. Приборы и техника эксперимента, 3, 31, (1984).

91. С.А.Аверичев и др. Сообщения ОИЯИ, Р1-85-512, (1985).

92. R.Brun et al. GEANT Users Guide., volume Entry W5013 of CERN Program Library. CERN, Geneva, Switzerland, (1994).

93. А.М.Балдин и др. Сообщения ОИЯИ, 1-82-28, (1982).

94. И.Х.Атанасов и И.Р.Русанов. Препринт ОИЯИ, Р13-2000-123, (2000).

95. Maurice J. Bach. The design of the UNIX operating system. Prentice-Hall Corp., New Jersey, (1986).

96. U. Vahalia. UNIX internals: the new frontiers. Prentice-Hall Corp., New Jersey, (1996).

97. D.Burckhart et al. Review and Prospects of the CASCADE Data Acquisition System at CERN. In Proc. of the Conf on Real-Time Applications of Computers in Nuclear, Particle and Plasma Physics, East Lansing, Michigan, USA, (1995).

98. В.Г.Ольшевский и В.Ю.Помякушин. Использование ОС UNIX на управляющей ЭВМ установки МЮСПИН. Сообщения ОИЯИ, Р10-94-416, 1, (1994).

99. К.И.Грицай и В.Г.Ольшевский. Программный пакет для работы с КАМАК в операционной системе FreeBSD. Сообщения ОИЯИ, Р10-98-163, 1, (1998).

100. I.Churin and A.Georgiev. Microprocessing and Microprogramming, 23, 153, (1988).

101. В.А.Антюхов, Н.И.Журавлев, С.В.Игнатьев, Г.Крайпе, А.В.Малышев, Т.Опалек, В.Т.Сидоров, А.Н.Синаев, А.А.Стахин и И.Н.Чурин. Цифровые блоки в стандарте КАМАК (выпуск XVIII). Сообщения ОИЯИ, Р10-90-589, 20, (1990).115116117118119120121122123124

102. B.А.Антюхов, Н.И.Журавлев, С.В.Игнатьев, Г.Крайпе,

103. A.В.Малышев, Т.Опалек, В.Т.Сидоров, А.Н.Синаев, А.А.Стахин и И.Н.Чурин. Цифровые блоки в стандарте КАМАК (выпуск XVIII). Сообщения ОИЯИ, Р10-90-589, 16, (1990).

104. C.Н.Базылев, В.М.Слепнев и Н.А.Шутова. Контроллер крейта КАМАК ССРС4 на базе полнокомплектного IBM PC. Труды XVII Международного симпозиума по ядерной электронике; NEC'1997, стр. 192, Varna, Bulgaria, (1997). JINR, Dubna, 1998.http://afi.jinr.ru/ccpc .

105. Valerie Quercia and Tim O'Reilly. Volume Three: X Window System User's Guide. O'Reilly & Associates, (1990).

106. R.Brun, N.Buncic, V.Fine, and F.Rademakers. ROOT. Classes Reference Manual. CodeCERN, (1996). See also http://root.cern.ch/.

107. R.Brun and F.Rademakers. ROOT An Object Oriented Data Analysis Framework. In Proc. of the AIHENP'96 Workshop, volume A(389) of Nucl.Instr.and Meth.in Phys.Res. (1997), pages 81-86, Lausanne, Switzerland. See also http://root.cern.ch/.

108. R.Brun, N.Buncic, V.Fine, and F.Rademakers. ROOT. Overview. CodeCERN, (1996). See also http://root.cern.ch/.

109. R.Brun and D.Lienart. HBOOK Users Guide., volume Entry Y250 of CERN Program Library. CERN, Geneva, Switzerland, (1987).

110. N.G.Anishchenko et al. In Proc. of the 5-th Int. Symp. on High Energy Spin Physics, volume 95 of AIP Conf, page 445, Brookhaven, New York, (1982). AIP, New York, 1983.

111. B.С.Барашенков и Н.В.Славин. Физика элементарных частиц и атомного ядра, 15(5), 997, (1984).

112. Л.С.Ажгирей и др. Дифференциальное сечение, тензорная Ауу и векторная Ау анализирующие способности реакции 12C(d, р)Х при 9 ГэВ/с и угле испускания протонов 85 мрад. Препринт ОИЯИ, Р1-98-199, 1-31, (1998).

113. М.А.Браун и М.В.Токарев. Физика элементарных частиц и атомного ядра, 22, 1237, (1991).

114. A.Yu.Illarionov, A.G.Litvinenko, and G.I.Lykasov. Czech. J. Phys. Suppl., A51, A307, (2001).

115. A.yu.Illarionov, A.G.Litvinenko, and G.I.Lykasov. Polarization Phenomena in Fragmentation of Deuterons to Pions and Non-nucleon Degrees of Freedom in the Deuteron. Eur. Phys. J., A(14), 247, (2002).

116. А.Ю.Илларионов, А.Г.Литвиненко и Г.И.Лыкасов. Теоретический анализ тензорных анализирующих способностей в реакции фрагментации дейтронов в пионы. Ядерная Физика, 66(2), 1-14, (2003).

117. R.Machleidt, K.Holinde, and Chelster. Phys.Rep., 149, 1, (1987).

118. W.W.Buck and F.Gross. Phys.Rev., D20, 2361, (1979).

119. F.Gross, J.W.VanOrden, and K.Holinde. Phys.Rev., C45, R1909, (1990).

120. A.Yu.Umnikov. Z.Phys., A357, 333, (1997).

121. А.В.Ефремов и др. Ядерная Физика, 47, 1364, (1988).